1.6 μm波段锁模光纤激光器

孙有生，端木庆铎，林 鹏，马万卓，王天枢

（1.长春理工大学 理学院，吉林 长春 130022；2.长春理工大学 光电工程学院，吉林 长春 130022；3.长春理工大学 空间光电技术国家地方联合工程研究中心，吉林 长春 130022）

1 引言

近年来，工作在L波段(1565～1625 nm)的超快光纤激光器在光谱分析、生物医学，光学传感及光通信等领域的潜在应用引起了研究者的极大兴趣[1-6]。为了实现L波段激光运行，常用掺铒光纤作为增益介质。然而，掺铒光纤的增益带宽主要在1525～1565 nm范围内，对L波段的增益较低[7-8]。为了使L波段的增益处于主导地位，可以引入额外的空腔损耗或者增加腔内滤波机制，但是这种操作使得激光器的结构复杂化。另外一种获得L波段激光的方法是利用光纤的非线性效应[9-11]。

孤子自频移可以不借助任何辅助手段实现有效的波长转换[12]。Luo等[13]利用类噪声脉冲(Noise-Like Pulse, NLP)激光泵浦一段碲酸盐光纤，将脉冲的波长红移至1613 nm。然而这是利用脉冲在腔外泵浦一段无源光纤获得的孤子自频移现象，在环形腔内由脉冲激发的孤子自频移并获得新波长未见报道。谐振腔直接输出激光的波长受限于增益介质的增益波段，利用脉冲在腔内激发孤子自频移(Soliton Self-Frequency Shift, SSFS)可以输出超过增益介质增益波段的波长。彭俊松等[14]利用孤子脉冲激发腔内孤子自频移现象，通过理论仿真与实验相结合证明了腔内孤子自频移的可能性。腔内孤子自频移现象为直接获得1.6 μm波段超快脉冲提供了新方法，还有利于开发紧凑波长的多用途激光光源。然而，在谐振腔内基于孤子自频移产生1.6 μm波段超快脉冲的研究较为匮乏。

本文通过在谐振腔中加入色散位移光纤(Dispersion Shifted Fiber, DSF)和色散补偿光纤(Dispersion-Compensated Fiber, DCF)控制色散，使激光器工作在近零色散区。通过调节偏振控制器，在泵浦不超过550 mW时，得到中心波长为1560 nm的类噪声脉冲。继续增加泵浦功率至550 mW，类噪声脉冲的中心波长从1560 nm红移至1614 nm，3 dB谱宽从17.5 nm增加为64.4 nm，脉冲尖峰宽度从968 fs被压缩为302 fs。同时，分析了DSF和DCF在结构中的作用。

2 激光器的构成及其工作原理

图1 (彩图见期刊电子版)为设计的光纤激光器的结构。泵浦源的最大输出功率为1W，增益光纤是具有高掺杂浓度的掺铒光纤。泵浦激光经980/1550波分复用器泵浦增益光纤。两个偏振控制器和一个偏振相关隔离器组成的非线性偏振旋转结构作为锁模器件，其中偏振相关隔离器不仅可以优化光的偏振态还能确保激光单向工作。在谐振腔内加入一段DSF用于增强谐振腔的非线性，两个光纤耦合器(Optical Coupler, OC)分别位于DSF的两端，其中耦合比为5/95的OC位于前端，5%的输出端用于观察种子脉冲，另一个耦合比为10/90的OC位于DSF后端，10%端用于观察输出脉冲。为了有效避免脉冲分裂和提高谐振腔的拉曼增益，加入了一段DCF使环形腔形成色散管理系统。在实验中，DCF和掺铒光纤(Erbium-Doped Fiber, EDF)的长度分别为1 m和0.7 m，谐振腔内其它无源器件的尾纤均为单模光纤，长度约为6.5 m，DSF的长度为6 m。在1.55 μm波段，EDF、单模光纤(Single Mode Fiber,SMF)、DSF和DCF的群速度色散分别为−20.01 ps2/km、−22.94 ps2/km、−5.09 ps2/km和+184.8 ps2/km。谐振腔的净色散计算为−0.0089 ps2，激光器工作在近零色散区。

图1 激光器结构Fig.1 The structure of laser cavity

用分辨率分别为0.02 nm和0.05 nm的两个光谱分析仪(YOKOGAWA, AQ6370D、AQ6375)同时测量两个输出端的光谱，时域脉冲信号由示波器(Agilent, DSO9254A)检测。由最大频率范围为3 GHz的频谱分析仪(Agilent, N1996A)测量脉冲的射频频谱。用输出功率为1 W掺铒光纤放大器对锁模脉冲进行功率放大后，由自相关仪(Femtochrome FR-103XL)测量自相关迹。

3 结果与讨论

激光器的锁模是由非线性偏振旋转结构决定的，其取决于光纤中脉冲偏振强度的相对旋转[15-16]。通过适当调节两个偏振控制器的初始位置，将泵浦功率设置为350 mW，激光器进入锁模状态。图2为输出端1输出脉冲的光谱。从图2可以看出，光谱的中心波长为1560 nm，3 dB带宽为17.5 nm。图3为脉冲的自相关迹，从自相关迹可知此时激光器工作在类噪声锁模区域，对自相关迹的尖峰经高斯函数拟合可知，尖峰脉宽为968 fs。此时，锁模脉冲处于亚皮秒级别，满足孤子自频移对脉冲宽度的要求[17]。

图2 端口1的脉冲光谱Fig.2 Pulse spectrum in port 1

图3 1端口脉冲的自相关迹Fig.3 The AC trace of pulse in port1

图4(彩图见期刊电子版)为输出端2脉冲光谱随泵浦功率的演变。由图4可知，在泵浦功率不超过550 mW时，输出端2的光谱中心波长与输出端1的光谱中心波长相同，均位于1560 nm处。当泵浦功率增加至550 mW，输出端2的脉冲光谱发生了明显的变化，1560 nm处光谱分量的强度减弱，1613 nm处光谱分量的强度增强，这是由于孤子自频移的作用使1560 nm处光谱分量的能量转移至1613 nm处，波长发生红移。在功率达到550 mW时，谐振腔内才出现波长红移现象，表明此时泵浦功率达到发生孤子自频移的功率阈值[18]。其次，谐振腔内增益光纤的增益饱和能量随泵浦功率的增加逐渐达到阈值，导致频谱中心波长发生移动[19]。从图4还可以知道，随着泵浦功率的进一步增大，光谱的中心波长继续向长波长方向移动，从1613 nm移动至1614 nm，光谱的带宽也有轻微的增加，这可以由孤子的脉冲动力学来解释[14,20]。

图4 端口2光谱随泵浦功率的变化情况Fig.4 Spectrum of the port 2 varying with the pump power

将泵浦功率保持为1W，对输出端2脉冲的输出特性进行了详细表征。图5为脉冲的输出光谱和时域脉冲序列。由图5可知，光谱的3dB带宽为64.4 nm，中心波长为1614 nm。由于1.6 μm波段激光受到掺铒光纤增益带宽的限制，长波长端光谱强度减弱较快。同时在1450 nm处存在一个二次谱峰，这是由自发辐射噪声造成的。图5(b)中脉冲在腔内往返一次的时间为71.3 ns，对应14.2 m的腔长。测量的自相关迹如图5(c)所示，在一个宽的基底上竖立着一个窄的相干峰，基底的宽度随泵浦功率的增加而显著增大，但是尖峰的宽度保持不变，这是类噪声脉冲的典型特征[21]。对尖峰部分采用高斯型函数拟合，脉冲的持续时间为302 fs。射频频谱如图5(d)所示，信噪比优于62 dB，谐振腔基频为14.02 MHz。图5(d)中插图部分是450 MHz范围的宽跨度射频频谱，各阶频谱信号在频域上呈等强度分布。高的信噪比和大范围频谱表明激光器工作稳定，谐振腔的最大输出功率为11.4 mW。

图5 端口2类噪声脉冲的输出光谱和时域脉冲序列Fig.5 Output spectrum and time domain pulse sequence of NLP in port 2

对于谐振腔中由波长频移引起的频率变化可表示为[22]：

式中TR表示拉曼响应延迟, 是脉冲内拉曼频移的原因，γ为非线性系数，T0和P0分别为脉冲宽度与脉冲峰值功率，z为传输距离。由式(1)可知波长频移与脉冲的宽度、功率以及拉曼增益有关。当泵浦功率增加时，脉冲的功率增加，脉冲的峰值功率也相应提高，非线性效应增强，由脉冲内拉曼散射产生的拉曼孤子的能量越高，能量较高的拉曼孤子在拉曼散射作用下向更低频率移动，由此造成波长的红移。此外，脉冲的尖峰宽度小于1ps，在负色散光纤中会发生明显的孤子自频移[22]。

激光波长发生频移与光纤的非线性效应有关，为了研究DSF和DCF对腔内波长频移的影响，实验通过改变DSF和DCF的长度研究锁模脉冲输出特性。图6为不同长度DSF对应的两输出端光谱中心波长的变化情况。不改变谐振腔中其他无源器件的长度，仅改变DSF长度来研究其在结构中的作用。首先减小DSF的长度，观察光谱的变化。当DSF的长度为3 m时，两输出端光谱的中心波长基本相同，波长没有发生频移现象，此时由于DSF的长度较短，谐振腔的非线性较弱，孤子自频移作用不明显。随后，以12 m为间隔逐渐增加DSF的长度，分别至18 m、30 m、42 m、54 m、66 m、72 m，可以看到，输出端1光谱的波长浮动较小，稳定保持在1560 nm附近。输出端2脉冲光谱的波长均在1600 nm以上，中心波长发生了频移，说明谐振腔内发生了明显的孤子自频移作用。其次，随着DSF长度的增加，波长频移距离呈现减小的趋势，其结果如表1所示，这是因为随着DSF长度的增加，谐振腔非线性累积增加，过量的非线性累积限制了单脉冲的能量，致使脉冲的峰值功率减小，导致频移距离减小。进一步将DSF的长度增加至84 m，类噪声脉冲的频域光谱和时域脉冲均出现不稳定，这是因为随着DSF长度的进一步增大，谐振腔的非线性增强，强非线性导致脉冲运行不稳定。

图6 两端口输出脉冲中心波长的对比Fig.6 Comparison of the center wavelength of pulse in two output ports

表1 不同DSF长度对应的频移间距Tab.1 Frequency shift spacing corresponding to different DSF lengths

随后，将DSF的长度控制为6 m，通过对比谐振腔内有和无DCF时光谱的变化来分析DCF的作用。图7(彩图见期刊电子版)为谐振腔中加入DCF和谐振腔中未加入DCF时输出端1和输出端2输出脉冲光谱的结果，其中黑色曲线是未加入DCF时输出脉冲的光谱；红色曲线是加入DCF时输出脉冲的光谱。从图7可以看出，未加入DCF时，光谱的波长位于1560 nm处且光谱的带宽较窄；而在谐振腔接入DCF后，光谱的波长红移至1614 nm处且光谱的带宽明显变宽。这是由于在谐振腔中接入正色散光纤后，谐振腔的拉曼增益增强[23-25],锁模脉冲的峰值功率增加。当脉冲在光纤中传输时，在自相位调制和负色散的相互作用下会形成高阶孤子。高阶孤子在拉曼效应和高阶色散的作用下分裂成一系列基本孤子，由于这些孤子具有高峰值功率和较低的反常色散，使得孤子在反常色散区具有较窄的脉冲宽度和较宽的频谱，从而具备发生孤子自频移的条件，导致波长频移。频谱中高频分量的能量被转移至低频分量，形成1.6 μm波段锁模脉冲。

图7 有DCF和无DCF时的光谱对比Fig.7 Comparison of spectra with DCF and without DCF

表2为谐振腔中加入DCF和未加DCF两种状态下类噪声脉冲性能参数的对比结果。由表2可知，加入DCF后，光谱被有效展宽，脉冲的尖峰宽度从675 fs被压缩至302 fs。说明在环形腔中接入DCF后，谐振腔的拉曼增益提高，强拉曼效应导致光谱展宽。其次，具有负啁啾的脉冲在正色散光纤中被色散补偿使得脉冲尖峰宽度变窄。脉冲的峰值功率从1.5kW提高至3.7 kW，峰值功率提升了一倍。

表2 两种状态下类噪声脉冲性能的对比Tab.2 Comparison of output pulse performance in two states

4 结论

通过实验研究了基于孤子自频移在全光纤激光器中直接输出1.6 μm波段的类噪声脉冲的可行性。当泵浦功率低于550 mW时，类噪声脉冲的中心波长为1560 nm，3 dB带宽为17.5 nm，脉冲尖峰宽度为968 fs。将泵浦功率调节至550 mW及以上，类噪声脉冲的波长红移至1614 nm，3 dB带宽变为64.4 nm，脉冲尖峰宽度为302 fs。同时分析了DSF和DCF在结构中的作用，结果表明DSF的非线性和DCF的强拉曼增益是造成波长频移的主要原因。这种宽带的类噪声脉冲锁模光纤激光器在超连续谱的产生和光学相干层析成像系统中具有潜在的应用价值。